Page 8 - 《真空与低温》2025年第3期

李 沫等：微纳空气沟道晶体管技术研究进展综述 279

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E F
金属 空气沟道 金属 金属 空气沟道 金属
（a）热发射 （b）肖特基发射

E F E F

E F E F
金属 空气沟道 金属 金属 空气沟道 金属
（c）场发射 （d）直接隧穿

图 1 电子发射的能带示意图
Fig. 1 Schematic diagram of energy bands for electron emission

( ) ( ) √
I αC 1 β C 2 Φ 1 ( ) 1 2d 2mΦ
( ) 2 3/2 ( )
ln = ln − （4） ln I DT ∝ ln − （7）
V 2 Φd 2 β V V 2 V ¯ h
如式（4）所示， ln(I/V )和 1/V 坐标中的线性关 V / 2 ）与 1/V 的
2
依据式（7），在低偏压区域，ln（I DT
系揭示了器件的场发射特性。 关 系 曲 线 呈 现 出 对 数 增 长 趋 势， 且 ln（I DT V / 2 ）与
当金属-空气-金属结上施加的电压较低且势 ln（1/V）的关系曲线则表现出正线性特征，这些均可
垒足够薄时，电子会隧穿整个空气沟道势垒，此时 作为直接隧穿现象的验证标志。当施加的偏压接
阳极电流是由直接隧穿电流所引起。直接隧穿的 近势垒高度时，电子发射机制转变，直接隧穿逐渐

能带示意图如图 1（d）所示。直接隧穿电流的表达 过渡到场发射，导致 ln（ I/V ）和 1/V 的关系曲线从
2
式为 ： 对数增长转变为线性下降。
[13]
  √ √  在微纳空气沟道晶体管中，上述的电子发射机
qα ( qV ) −2d 2m qV  



I DT =  exp Φ−  − 制在 曲线上表现出特定的规律。此外，该晶体
 Φ−


2 2    I-V
4π ¯ hd  2 ¯ h 2
√ 管在工作过程中，其电子发射机制可能会因外界条
 √ 
qV −2d 2m qV  
( )
 

Φ+ exp Φ+   件（电压、温度和电极材料等）的变化而发生转变。




2  ¯ h 2 

（5） 例如，随着阳极电压的增加，阴极与空气沟道间的
势垒逐渐降低，从而使得器件的工作机制从肖特基
式中：I D 为隧穿电流；a 为截面积；q 和 m 为电子电
T
[14]
发射过渡到场发射 （图 2）。
荷和质量；ħ为普朗克常数。式（5）描述了当施加的
1.2 电子输运机制
电压低于势垒高度的梯形势垒。在零偏压极限下，
由上述机制发射的电子，由于电子间的库仑斥
[13]
势垒呈现矩形特征，此时式（5）可简化为式（6） ：
力，在阴极附近形成空间电荷区。该区域中的电子
√
 
−2d 2mΦ 云不断消耗向阳极移动的电子，并由阴极发射的电
 
  （6）
I DT ∝ V exp   
¯ h [11]
子进行补充 。当空间电荷区的电荷密度达到一定
为了研究从直接隧穿到场发射机制的转变，需 程度，足以与外电场相抵消时，继续增强电场也无
对式（6）进行变换，采用变量 ln（ I/V ）和 1/V 进行 法有效提升电流。因此，在空间电荷区的影响下，
2
表示，以便与场发射的方程（式（4））进行直接比较。 器件的 I-V 特性曲线在一定电压范围内表现为线
[13]
经过变换，得到如下方程 ： 性饱和，而非理想中的指数增长。由此，阳极接收